光子晶体滤波器

光子晶体滤波器（精选7篇）

光子晶体滤波器 第1篇

在水下可见光通信系统中, 滤波器是一个重要的光学器件。不同波长的光在海水中传输时的衰减不同, 在水下光通信中, 总是利用衰减较小的光波进行通信, 为了获得衰减较小的有用信号, 需要利用滤波器过滤掉大量的背景噪声和干扰信号, 因此性能优越的滤波器在水下光通信中必不可少。

光子晶体是一种光波长量级的新型人工微结构材料[1], 它具有许多独特的物理特性, 如光子禁带, 光子局域, 负折射率效应等, 这些独特的性质在反射器[2]、分束器[3]、滤波器、光开关和波导等方面有着广泛的应用前景。光子晶体最基本的特性是具有光子禁带, 频率在禁带区内的光子是不能在光子晶体中传播的, 而通过在光子晶体中引入缺陷, 异质光子晶体或其它方法可以在禁带中出现导带, 频率处于导带中的光便能通过。这一特性可以实现滤波功能。由于一维光子晶体可以采用镀膜法制作, 具有设计简单、制作容易, 成本低等特点, 因此基于一维光子晶体的滤波器受到了人们的普遍关注, 许多学者都对此进行过研究。早期基于一维光子晶体的滤波器研究主要采用正折射率材料, 这类光子晶体滤波器对入射波的偏振状态和角度比较敏感:随着人射角的增加缺陷模会蓝移, 并且不同偏振光在光子晶体内传播具有不同的能带结构, 因此这类光子晶体滤波器的应用范围大大地受到了限制。

近几年, 随着负折射率材料的发展, 将负折射率材料引入到光子晶体滤波器的设计中, 设计全角度滤波器成为一个研究热点[4,5,6]。例如, 2003年Jiang等人在负折射率材料和电介质材料组成的一维光子晶体中引入电介质缺陷层实现了全角度滤波器[7]。2004年Wang等人用单负材料与电介质材料交替组成一维光子晶体, 并引入电介质缺陷, 也实现了全角度滤波[8]。2007年Makhan等人在电介质光子晶体中引入正折射率和负折射率双缺陷层也实现了全角度滤波[9]。2009年Lin等人基于Maxwell方程组电和磁的对称性, 设计了一个带有负折射率缺陷层的一维磁性光子晶体, 使其布拉格反射带内的TM (TE) 滤波特性与一个带有负折射率缺陷层的一维电介质光子晶体的布拉格反射带内的TE (TM) 滤波特性相同, 当这两个光子叠加就可以实现布拉格禁带内的全角度滤波[10]。

有关个别波段水下可见光通信光子晶体滤波器的研究已有报道, 但这类光子晶体滤波器多采用的是正折射率材料, 因此对入射波的偏振状态和角度比较敏感。然而, 可见光在水下传输时, 受海水的散射影响, 在很多情况下, 入射光的角度并不单一, 因此, 这些对入射波的角度比较敏感的滤波器并不能满足实际的应用需求。目前水下全方位滤波器方面的研究尚未见报道。本文构造了由两种单负材料组成的一维光子晶体异质结构, 通过传输矩阵法对设计的光子晶体异质结构的传输特性进行了分析, 研究结果表明, 所设计的滤波器结构具有对入射波的角度和偏振模式不敏感的优点, 能够满足全方位的滤波要求。

1 理论计算方法

本文设计的两种滤波器都是采用由多层介质组成的一维光子晶体结构。对于一维光子晶体, 其反射谱和透射谱可利用传输矩阵法进行计算[11,12,13]。假设光波以θ角入射到该一维光子晶体结构, 在该光子晶体结构中, 任意一层 (第j层) 介质中的传输特性可用其传输矩阵表示:

在式 (1) 中, 对于单负折射率材料有:

式 (2) 中:θ表示入射介质空间中电磁场的传播方向与介质表面法线方向的夹角;εj, μj为第j层介质的介电常数和磁导率。

对于由N层介质组成的一维光子晶体, 其总的传输矩阵为:

进一步可写出反射光、透射光的振幅系数为:

式中:p0表示该结构左侧的入射空间的系数, pN+1为该结构右侧的出射空间的系数。

反射率和透射率分别表示为:

2 单通道滤波器

可见光在海水中传输时存在一个“低损耗窗口” (470nm~580nm) , 因此水下可见光通信时, 选择的通信信号波长肯定位于该低损耗窗口中。假设背景信号和干扰信号的波长范围是“低损耗窗口”的波长范围。此时对滤波器的要求是:把通信信号从低损耗窗口中提取出来, 使其高透射, 同时减小“低损耗窗口”中其它光的透射率, 使其高反射。

2.1 物理模型

2.2 数值模拟结果及分析

通过传输矩阵法, 能够仿真计算出不同入射角度情况下, 图1所示结构的透射率与波长之间的关系。作为例子, 在图2中只给出了入射角度为0°, 30°, 85°时的透射率曲线。由图2可以看出, 在禁带 (图中透射率几乎为0的部分, 对应的波长范围是395nm~740nm) 中存在一个透射峰, 透射峰的位置对应的波长是532nm, 并且此位置几乎不随入射角度的大小以及偏振状态的改变而发生变化。该性质可以用来设计全方位单通道滤波器。

3 双通道滤波器

3.1 物理模型

设计的滤波器如图3所示, 它是由两种单负材料组成的复合光子晶体结构 (AB) m (B'A') n (AB) m。该结构中A、B、A'、B'所代表材料的介电常数、磁导率、厚度与第2.1节中单通道滤波器的参数相同。在该结构中:m=10, n=5。

3.2 数值模拟结果及分析

通过传输矩阵法, 能够仿真计算出图3所示结构的透射率与波长之间的关系, 计算结果如图4所示。由图4可以看出, 在禁带 (透射率几乎为0, 对应的波长范围是395nm~740nm) 中存在两个透射峰, 透射峰的位置对应的波长是511nm、553nm, 并且此位置几乎不随入射角度的大小以及偏振状态的改变而发生变化。该性质可以用来设计全方位双通道滤波器。

4 结束语

光子晶体滤波器 第2篇

光子晶体(Photonic Crystal,PC)是折射率呈空间周期性分布的人造微结构[1,2],具有两个显著的特点:光子带隙(Photonic band gap,PBG)和光子局域(Photonic localization,PL)。在光子晶体中引入缺陷,则会在原光子带隙内产生缺陷模而形成光通道,且缺陷模具有透射率高、峰宽窄等优点,因此,利用掺杂光子晶体来实现可调谐滤波引起了人们的极大关注[3,4,5,6]。早期利用一维光子晶体实现滤波特性大多是基于改变光子晶体的几何结构,比如改变介质层厚度[7],引入第三介质缺陷层[8],或者移除某一介质层[9,10]等,然而,以上这些调谐缺陷模的方法在实际应用中比较难以实现。此后,研究人员提出了在光子晶体中引入特殊介质材料,通过施加外电场或者改变温度等途径改变介质的光学参量,从而实现可调谐滤波特性。日本科研小组Tao Chu等人报道了利用热光效应来实现光子晶体的可调谐滤波特性,但是其调谐范围较小,只有18nm[11]。Pucker G等人报道了基于向列型液晶缺陷层的光子晶体滤波器,在外电场作用下可实现宽调谐范围的滤波,但是其响应速度较慢[12]。

本文首次提出将电光材料LiNbO3引入到光子晶体中,构建出含有电光材料的一维三元光子晶体结构,通过对特定LiNbO3电光介质层施加外电场作用而改变其折射率,从而获得光子带隙内缺陷共振峰的波长可调谐特性。数值模拟结果表明,在该三元光子晶体上施加外电场作用时,带隙内会出现相应的强局域、高透射的缺陷共振峰,通过控制外电场作用强度能够实现缺陷共振峰的波长可调谐滤波特性,且随着外电压的增大缺陷共振峰波长向着短波长方向呈线性关系移动,这一特性对于实现近红外波段波长可调谐滤波器有着潜在应用。

1 含有电光材料LiNbO3的光子晶体的滤波特性研究

考虑由三种不同介电常数的介质A、B和C在z向交替排列而构成的一维三元光子晶体(ABC)N结构,如图1所示。介质层A、B和C的介电常数分别为εa、εb和εc,厚度分别为da、db和dc,选取背景材料为空气,其介电常数和磁导率均为1。

运用传输矩阵法[13],研究外电场作用下一维三元光子晶体的透射谱,从而探讨该结构的可调谐波长滤波特性。选取B、C介质分别为MgF2和SiO2材料,在近红外波段,它们的介电常数取值依次为εb=1.904 4,εc=2.1,厚度取值依次为db=0.14µm,dc=0.13µm,选取光子晶体周期数N=13。A介质层为LiNbO3电光晶体,属于3 m晶体点群,为单轴晶体,在0.4~5µm波长范围内具有较高的透过率(高达98%),且光学均匀性较好。在近红外波段,LiNbO3电光晶体的寻常光与非常光的折射率取值随入射光波长的变化而变化,其依赖关系如图2所示。电光材料LiNbO3的几何厚度取值为da=0.55µm,则单胞晶格常数可表示为Λ=da+db+dc=0.82µm。

如果沿y轴方向对电光介质LiNbO3施加外电场作用(如图1所示),则该LiNbO3介质层的非常光折射率可表示为

其中:γ33=30.9 pm/V为电光晶体LiNbO3的电光系数[14],λ为入射光波长(其单位以µm为计),E=U/h是指施加于该电光介质层的外电场场强(h为沿y轴方向的LiNbO3介质高度,取值为0.2 mm)。在这里,需要说明的是,电光晶体LiNbO3的x3轴方向与图示z轴方向平行;外电场E沿y轴方向施加于电光晶体上,入射光波是沿z轴方向入射到光子晶体中。为了书写简单,我们将LiNbO3、MgF2和Si O2三种材料依次简记为L、M和S。图3给出了没有外电场作用时正入射条件下LMS结构的透射谱。从图中可以看出,在近红外区域,该结构能够产生带隙中心位于1.55µm、宽度为223 nm的完全光子带隙(带隙波长范围为1.454~1.677µm)。

1.1 正入射条件下LMS结构的可调谐波长滤波特性研究

我们首先研究正入射时LMS结构在外电场作用下缺陷共振峰的波长位置可调谐性与外电场作用之间的关系。对LMS结构中的某一层Li NbO3电光晶体施加外电场作用,根据式(1)可知,该Li Nb O3介质层的折射率将随之发生改变,即在此处产生缺陷层,本文构建的超单胞结构可表示为(LMS)N(L(外电)MS)(LMS)N,其中N=6。缺陷层的引入破坏了光子晶体的周期性结构,原光子带隙内将会出现共振透射峰;当入射光波频率与缺陷态的频率相等时,在此频率处将产生高透射、窄宽度的共振透射峰,即缺陷模被强烈局域于共振频率处。图4(a)、(b)分别给出了对中间电光介质层LiNbO3施加-9 kV、+10 kV电压时的透射图谱。从图中容易发现,当对中间LiNbO3介质层施加-9 kV外电场作用时,光子带隙宽度明显增加,且在1.552µm波长处产生透射率高达96.3%的缺陷共振峰,共振峰半高宽(Full Width at Half Maximum,FWHM)为0.002 5µm,此缺陷共振峰对应于近红外波段的1.55µm通信窗口;如果对电光介质LiNbO3施加+10 kV的外电场作用,则可以在1.549µm波长处产生半高宽为0.003 7µm、透射率为98.1%的共振透射峰。

在外加电场作用下,缺陷共振峰的波长位置与沿y向施加的外电压U之间的关系如图5所示。从图5中可以看出,缺陷共振峰的波长位置随着外电场作用的增加而呈线性递减变化,其中,外电压为零时的LMS结构对应于完美三元光子晶体,其透射图谱如图3所示,没有缺陷共振峰的出现;在外电场作用变化范围为-14~-1 kV时,我们得到了182 nm的可调谐波长范围;外电场作用变化范围为+1~+14kV时,可调谐波长范围为164 nm。本文设计的LMS结构在外电场作用下获得的可调谐波长范围较文献[15]和[16]得到的调谐范围明显增加,同时,通过施加不同数值的正负电压可以实现相同的波长通道滤波,比如在-11.7 kV和+6.47 k V作用下均可得到1.60µm波长处的高透射缺陷共振峰。如果将单位电压内缺陷共振峰的波长位置的变化量定义为可调谐比率,则在我们设计的LMS结构中,能够获得的可调谐比率为-0.014 69µm/kV(如图5中a部分所示)及-0.013 36µm/kV(如图5中b部分所示)。通过拟合计算可知,缺陷共振峰的波长位置λ(µm)与外电压U(k V)之间的关系可以近似写为

1.2 斜入射条件下LMS结构的可调谐滤波特性研究

为了考察不同入射角度对缺陷共振峰的波长位置的影响,对于本文设计的LMS结构,确定外电场U,通过改变入射角θ,可以获得缺陷共振峰的波长位置随入射角θ变化的关系图谱。图6给出了在(LMS)N(L(外电)MS)(LMS)N结构上施加+10 kV的固定外电场作用时,TE偏振入射光下入射角度分别为0°,20°和45°时的透射谱。从图中容易发现,随着入射角度θ的增加,缺陷共振峰的波长位置向着短波长方向移动。同时,对于不同外电场作用时,缺陷共振峰的波长位置随入射角度θ的变化关系如图7所示。图7表明在不同的固定外电场作用下,随着入射角度的增加,缺陷共振峰的波长位置均逐渐偏向短波长方向;其中,当入射角θ小于10°时,缺陷共振峰的波长位置只有微小的变化,但是,随着入射角度的继续增大,缺陷共振峰的波长位置则明显地向着短波长方向移动。对于TM偏振模式的入射光,可以得到类似的结果,本文不再赘述。

2 结论

本文设计了含有电光材料LiNbO3的一维三元光子晶体结构,运用传输矩阵方法,研究了该结构在不同外电场作用下的波长可调谐滤波特性。通过控制施加于电光材料Li Nb O3介质层上的外电场而改变其折射率,从而带隙内会出现强局域、高透射、窄宽度的缺陷模。在近红外波段,通过对电光材料LiNbO3介质层施加+10 kV外电场作用,可以获得中心波长位置在1.549µm、半高宽为0.003 7μm的缺陷共振峰,该高透射缺陷态对应于1.55μm通信窗口;同样地,在-9 kV外电场作用下,我们可以得到半峰全宽为0.002 5µm、波长位置为1.552µm的缺陷共振透射峰。缺陷共振峰的波长位置随外电压的增加而呈线性递减变化,同时,入射角度的增加也能够引起缺陷共振峰向着短波长方向移动。我们设计的含有电光材料LiNbO3的一维三元光子晶体结构,在不改变其几何外形尺寸的情况下,只需通过改变外电场而调节Li Nb O3介质层的折射率,即可使得近红外波段的缺陷共振峰发生偏移,从而实现可调谐波长滤波特性,此方法简单,波长调谐范围宽,这在可调谐滤波器件的应用中具有重要的理论指导意义。

摘要：提出了含有电光材料LiNbO3的一维三元光子晶体结构,利用传输矩阵法,研究了在外电场作用下缺陷共振峰的波长可调谐滤波特性。在不改变光子晶体几何外形尺寸的情况下,通过改变施加于电光材料LiNbO3上的外电场调节其折射率,使得带隙内产生的强局域、高透射、窄宽度的缺陷共振峰发生偏移,从而实现滤波器的可调谐特性。数值模拟结果表明,在近红外波段,缺陷共振峰随外电场的增加向短波长方向线性移动;同时,在固定外电场作用下,随着入射角度的增大,光子带隙将整体向着短波长方向平移,且带隙内的缺陷共振峰随之发生同步移动。以上这些特性,可应用于近红外波段的波长可调谐滤波器件中。

光子晶体光纤海外市场受宠 第3篇

在光纤芯径中空的情况下, 依据对包层通过周期性结构的设置, 会产生与半导体能隙类似的PBG光纤。在固体芯径的情况下, 在包层中插入高折射率芯棒, 会生成抗谐振反射。该光纤也被称为多孔、微结构光纤。

作为全反射的应用例子, 在历来的阶跃式石英光纤的包层上, 留有空孔, 就成为多孔光纤 (holey fiber) 。在包层上设置的空孔, 会改变包层折射率, 光波会在光纤芯径、包层边界上发生全反射, 光波只能限制在光纤芯径中传播。这也是传统单模光纤原理, 具有可减少弯曲损耗和可控零色散波长的良好优势。目前, 多孔光纤已经实现了与常规光纤接近的损耗水平, 并已开始提供商用。

基于上述原理, 可以说这就是光子带隙光纤 (PBF) 。拥有空心芯径和包层折射率周期性结构, 能够区分为在包层上设置空气孔光纤PBF, 和在包层上把与轴成对称的高、低折射率层成周期性配置的光纤 (即柱状光纤) 。如果在包层中插入一个高折射率实芯棒, 就可使光波在光纤芯径中传播, 它被称为全固体光纤或光偏振模光纤。

在光纤芯径中空的情况下, 假如能够把光有效地限制在芯径中, 就能够实现低损耗、低色散, 并减少非线性影响, 使光通信用高功率传送成为可能。提高发送光功率, 对提高传输距离, 至关重要。

光子晶体光纤, 具有在石英玻璃中 (包层) 有空孔的配列构造。随着PCF的空孔阵列结构和空孔尺寸大小的变化, 将呈现出与通常光纤不同的特点, 即表现在高非线性、色散可控性、极化波保持和单模工作等各方面上。如果将PCF光纤光波传输原理进行分类, 可以分为折射率波导型PCF光纤和光子带隙光纤两种。

折射率波导型PCF光纤, 通常光纤芯径是玻璃, 在包层上有空孔存在。传统光纤在包层部通过添加化合物而使其折射率比光纤芯径低, 光波就被局限在光折射率较高的芯径中传播, PCF光纤因包层部的空孔使得实际的折射率比光纤芯径的折射率低, 从而实现光的全反射。

PBF光纤是由光子带隙结构所构成的一种闭合光的光纤。芯径是空洞, 把二维的空孔配置在包层中, 把反射光局限在光纤芯径内进行传播。对光纤结构要求有严格的周期性, 同时要求空孔尺寸大小必须均一性。像这样的光子晶体光纤, 通过让包层和芯径实际的折射率产生差异, 使它比一般光纤更具优势, 即可自由设置, 即使在短波长范围内, 也可构成单模光纤, 同时还可实现大芯径的单模光纤。进而把在光纤中的导波路, 分散在很宽的范围内, 以实现在短波长段零色散等各种各样光纤, 和芯径非圆形的偏振模保持光纤。这将使光纤传输通路, 得到极大提高。

光子晶体的研究与应用 第4篇

1 光子晶体的理论与性质

1.1 光子晶体简介

近代微电子学的产生及其应用是建立在对电流的精确控制的基础上的,而这种控制又是通过硅这样的半导体来实现的。实现这种控制依赖于电子禁带现象。电子禁带是一个电子不能占据的狭窄能量带,它阻止电子穿过半导体。当半导体中的电子充满了禁带以下所有可获得的状态而导带中没有电子时,电流就不能形成,因为所有电子都不能迁移。然而,一旦少量的多余电子获得足够的能量而跃迁到禁带之上,就可以在广阔的能量空间中移动,在电场作用下形成电流,;同样,电子的缺失可以在禁带以下形成带正电的空穴,也可以在电场作用下形成电流。有时,把具有这种现象的材料称之为电子禁带材料或者电子带隙晶体。这一晶体的周期性尺度是电子的德布罗意波长量级。

随着相关领域内理论和技术的不断完善,带隙晶体已经不仅仅局限于电子禁带材料,科学家们通过精心设计的结构制成了光子禁带材料,又称光子带隙晶体,简称光子晶体。这一概念最先是由,Yablonovitch和John在1987年分别独立提出的。光子晶体可以和电子带隙晶体一样,产生所谓禁带现象。这种光子晶体在某一能量范围内不能通过光子或者在晶体内产生的光子不能传输。具体的说,光子晶体是指具有周期性结构的晶体,其周期性尺度具有光波长的数量级,这一材料具有“光半导体”的功能[3,4,5]。

由于光子晶体对于光的可操控性,以及光子有着电子所没有的优势:速度更快,没有相互作用等,光子晶体被认为是未来的光半导体,对光通讯、微波通讯、光电子集成以及国防科技等领域将产生重大影响。光子晶体将在高性能反射镜、波导、光学微腔、光纤等光学及光电器件上显示其显著的优势,同时在隐身材料等国防科技上也将有非常重要的应用前景[6]。

1.2 光子晶体的理论基础

由于光子晶体和半导体晶体某些特性相似,很多用于研究半导体晶体的方法也用于研究光子晶体。

与电子不同的是光子是自旋为1的玻色子,是矢量波,因此,计算光子晶体的能带结构必须在矢量波理论的框架下,从麦克斯韦方程出发。从电磁场理论知道,在介电系数E(r)呈空间周期性分布的介质中,频率为X的单色电磁波(光波)的传播,服从麦克斯韦(Maxwell)方程组[7]:

这里,c是真空中的光速。设μ=1(电介质为非磁性介质)并消去H,得到关于电场E的方程:

如果介电常数是周期性变化的,就有:

这里,Rn是任意光学超晶格的晶格矢量。另外,我们可以将介质的介电常数写为两部分之和:

这里,εb是背景(基质)的介电常数,εα(r)是晶格介质(散射体)的介电常数。εb也可以是整个介质的平均介电常数(等效介质的介电常数),而此时的εα(r)则是散射体相对于等效介质的介电常数。于是,我们得到:

这是一个矢量方程,但可以化成标量方程:

而电子的德布罗意波所遵从的方程为:

从方程(9)和(10)比较可以看出,光波所遵从的方程与电子的德布罗意波所遵从的方程相似。它们的系数对应关系如下:

如果Rn为波长的量级,则光子在此介质中运动,将形成能带结构。若光子频率落在禁带内,则此光子不会通过介质,而全部被反射掉。

1.3 光子晶体的特性

1.3.1 光子禁带

光子晶体的最根本特征是具有光子禁带,落在禁带中的光是被禁止传播的。Yablonovitch指出:光子晶体可以抑制自发辐射。我们知道,自发辐射的几率与光子所在频率的态的数目成正比。当原子被放在一个光子晶体里面,而它自发辐射的光频率正好落在光子禁带中时,由于该频率光子的态的数目为零,因此自发辐射几率为零,自发辐射也就被抑制。反过来,光子晶体也可以增强自发辐射,只要增加该频率光子的态的数目便可实现。如在光子晶体中加入杂质,光子禁带中会出现品质因子非常高的杂质态,具有很大的态密度,这样便可以实现自发辐射的增强。

1.3.2 光子局域

如同在半导体材料中引入缺陷后电子、空穴能被缺陷俘获一样,如果在光子晶体中引入某种杂质或缺陷,就会在光子禁带内形成新的电磁波模式,与缺陷态频率吻合的光子就会被局限于缺陷位置,一旦其偏离缺陷位置,光将迅速衰减,这一特性称为光子局域。理想的光子局域化材料对于其深部的光来说是陷阱,而对于其外部的光则是一个完善的反射体,因此具有重要的应用价值。如果被引入的缺陷是点缺陷,则相当于引入了微腔,处于该缺陷的光子就会被限制在微腔内而不能向任何一个方向传播;如果被引入的缺陷是线缺陷,与其频率相符的光子被局域在线缺陷位置而只能沿线缺陷方向传播,这就相当于引入了一个光波导。如果线缺陷有90°拐弯,那么光子在传播中将跟着拐弯,如果线缺陷是Y形,那么光子在传播中就会被分成2路传播。据此可以设计制作无损耗传输的任意角度弯曲的光子晶体波导。总之,通过调节缺陷的结构、大小就能够控制缺陷能级在光子带隙中的位置,实现光子局域[8]。

1.3.3 其他性质[9]

光子晶体的本质是光的多重散射,这种散射是由空间亚波长折射率周期性变化以及几何结构和光子性质之间的相互作用而引起的,具有强烈的分散性和各向异性。在光子带隙附近,尽管有周期性点阵的强散射,但Bloch光子类似于自由电子,光子的传播符合Snell定律,从而会产生一些异常的光子传播行为,总称为超光子效应。例如玻璃棱镜可将可见光色散成连续光谱,但是在频谱内分散角不超过10°,色散在波长差的10%以内,仅0.1°。但是当光子晶体表面的入射角变化±0.7°时,光的传播角变化可达±70°,从而产生超棱镜效应。这意味着若用光子晶体作为棱镜使用,可以把频谱分得更细;若作为透镜,可以将透镜做得很薄也能获得广角成像。此外,光子晶体还有超校直效应、负折射率、复折射效应等。

2 光子晶体的应用

目前,真正的光子晶体还很少,广泛应用还为时过早。但是,由于光子晶体的奇异特性,人们对它的应用和潜在的应用前景还是寄予极大的期望。

2.1 光子晶体反射镜

在光子晶体中,频率落在光子带隙内的电磁波不能在其中传播,这意味着这些电磁波入射到光子晶体时将被全部反射。因此,如果用光子晶体来制造天线,就能大大提高天线的发射效率,并能解决基底吸收电磁波带来的发热问题。现在,已经研究用光子晶体制作新型平面天线,如小型偶极平面微波发射天线,它可将几乎100%的电磁波被发射到空间。这些研究为将天线做进集成电路创造了条件。

2.2 新型光波导

利用禁带内光子不能在晶体内传播的性质可以制成光子晶体光波导,传统的光纤主要利用电磁波在介质交界处的全反射机制,在光纤转弯的地方出现一个很大的问题:当波导的曲率大于一定值时,会出现很大的能量损失,只有当转角的曲率半径远大于光波波长时,才能避免过多的能量损失。而当在光子晶体中引入一线缺陷的时候,如果线缺陷的频率落在光子带隙中,就会在其中引入一个/光通道:光波导,当线缺陷为直线时,光波导也是直的,当线缺陷成一定角度时,光波导也成一定的角度。利用这一性能设计的光波导能极大地减少光纤传输中能量的损失。

2.3 光子晶体激光器

现在的激光器由于有自发辐射的存在,激光出射方向总是和自发辐射方向成一定角度。因此,只有驱动电流达到一定阈值时才能产生激光。如果在激光器中引入一带缺陷的光子晶体,使缺陷态形成的光波导与出射方向相同,且缺陷态的能量与自发辐射的能量相吻合,这样,自发辐射的能量就能几乎全部用来发射激光,从而大大降低激光器的阈值。Painter在二维光子晶体中引入点缺陷,形成光能量阱,实现了受光线驱动的光子晶体激光器。Zhou等将带有缺陷的二维光子晶体放在镜面上,使光线只能沿缺陷态传出,虽然这种晶体激光器阈值为300μA,但为以后的研究提供了借鉴。Richard等的研究把光子晶体激光器的阈值降到了50μA。科学家的最终目标是研制零阈值激光器。与此类似,如果在发光二极管的发光中心放置一块带缺陷的光子晶体,使发光中心的自发辐射和光子带隙的频率相重合,自发辐射只能沿特定通道传播,如此可提高发光效率90%以上,而现在的发光二极管其发光效率只有3%~30%[10,11]。

2.4 其他应用

光子晶体的应用远远不止以上几项,在光开关、光放大、滤波器、偏振器、光子晶体微谐振腔等方面也有广阔的应用前景,而制成光子器件实现集成光路后,光子晶体的应用前景将不可估量。

3 结束语

光子晶体由于其特殊的周期性结构能够控制和操纵光的传播,因此与传统电子带隙晶体相比具有许多优势,目前对它的研究才刚刚开始,无论在理论和实践上,其研究深度和广度还远远不能和半导体材料相比。但是,综合国内外现有的研究成果,我们有理由相信,光子晶体未来在光学器件、非线性介电材料等许多领域都有着光明的应用前景。随着光电子产业的迅猛发展,特别是对于光子晶体研究的不断深入,必将对21世纪的技术发展和产业革命起到巨大的推动作用。

摘要：光子晶体是一种具有光子能带及能隙的新型材料。其特有的性质,使光子晶体具有广阔的应用前景。本文基于固体物理学的基本原理,对光子晶体的理论基础进行了简单介绍,根据其特有结构,对光子晶体的特性做了一定分析,并结合现实需要,综述了光子晶体在光学等方面的应用。

关键词：光子晶体,能带,应用

参考文献

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光子晶体光纤模式特性研究 第5篇

关键词：光电子学,光子晶体光纤,微结构光纤,有限元法

光子晶体光纤 (photonic crystal fiber—PCF) 的概念, 最早是由J.Russell等人于1992年提出的。在外观上PCF和传统光纤极为相似, 但是横截面结构十分独特, 是由石英棒或是石英毛细管排列而成的, 在中心形成缺陷。PCF可分为两种。一种称为全内反射型光子晶体光纤 (TIR-PCF) , 其纤心“缺陷”为石英的实心光纤。另一种称为光子带隙型光子晶体光纤 (PBG-PCF) , 其纤心“缺陷”为空气孔的空心光纤。由于PCF这种带孔的包层结构可以人工改变和拉制它的一些参数, 因而也可以改变和控制光子晶体光纤的一些性质。P C F的这些新奇的性质在很多领域中广泛地应用, 引起了人们极大的关注。近年来, 微结构光纤的制造技术、理论研究方法以及在不同科学领域的广泛应用都取得了很大的进步, 国内也在这方面开始了一系列的研究工作。

1 分析方法的选择

PCF问世后, 人们先后提出了多种数值模拟方法对其进行分析, 如:有效折射率法、平面波法、边界元方法、有限元方法、有限差分法等.这些方法对于P C F的模拟分析各有优缺点和适用范围。

主要分两大类数值方法研究光子晶体光纤, 第一类是已有的用于分析光波导的通用的数值方法。这类方法通用性强、结果可靠等特点, 很快被应用于研究光子晶体光纤, 其主要缺点是由于未考虑光子晶体光纤的特点, 因而计算量较大, 精度方面一般也稍差一些。第二类是专门针对光子晶体光纤或光子晶体提出来的新方法, 针对性强, 在计算方面有其优势, 如平面波展开法在计算光子带隙, 周期孔包层模的有效折射率效果好、计算量小;多极法可以获得很高精度的模式有效折射率和损耗值等。

在后期采用的第二类分析方法中, 平面波展开法运用比较广泛, 但计算量较大, 与平面波数量成立方关系;并且当光子晶体结构复杂或在处理有缺陷的体系时, 需要大量的平面波, 可能因为计算能力的限制而不能计算或难以准确计算;由于使用周期性边界条件, 对不规则分布结构无法处理;而且如果介电常数随频率变化, 就没有确定的本征方程形式, 从而无法求解。

多极子法主要是将电场或磁场的纵向分量展开为多极坐标下的傅立叶一贝塞尔函数, 应用边界条件求解特征方程可得到相应的传播常数和模场分布。这种方法适合于计算由圆形空气孔构成的PCF, 可以同时计算模式传播常数的实部和虚部, 实部可以计算色散, 而虚部可以计算有限包层空气孔情况下的限制损耗。多极子法是一种对PCF特性进行模拟的有效方法, 精度较高。但是多极子法一般只能处理圆形空气孔, 而且其计算量对结构的对称性依赖很高, 不太适合处理不规则的结构, 且推导较为复杂。

正交函数法的基本原理实际上类似于平面波法, 但是它利用了PCF中模场的局域性, 从而大大提高了计算效率。这种方法的关键在于横向折射率的展开精度。一般采用厄米高斯法展开PCF的纤芯折射率部分。在空气孔较大时, 这种展开方法的误差较大。正交函数法忽略了波动方程中的祸合项, 是一种半矢量的方法。这种方法不能分析限制损耗, 计算量与空气孔分布的规则性有关。

时域有限差分法 (FDTD) 以差分原理为基础, 直接把带有时间变化的麦克斯韦方程组在Yee氏网格中转化为差分方程, 在一定体积内和一段时间上对连续电磁场数据取样。采用这种方法可以直接在数值空间中模拟电磁波的传播以及它与物体的相互作用过程, 能够直接给出非常丰富的电磁场问题的时域信息, 物理过程清晰, 具有广泛的适用性, 可以模拟各种复杂的电磁结构。目前, FDTD已被成功应用于光子晶体和光子晶体光纤的特性研究。一般而言, FDTD中不便于考虑材料色散, 通常是由传播常数得到相应的波长。如果设置不当, 在FDTD中容易出现数值色散和收敛不稳定等情况。

而利用有限元法, 以变分法为基础, 将所要求解的边值问题转化为相应的变分问题, 并通过单元离散, 将其变为普通多元函数的极值问题, 最终得到一组多元的代数方程组。F E M能够能够对具有任意大小, 形状, 以及分布的空气孔的PCF进行求解。十分适合于在设计中对空气孔的形状和位置进行调整;通过细化网格剖分可以达到很高的精度;同时, 其相关的矩阵为稀疏矩阵, 有利于节约内存。最近的全矢量有限元法更是能更加精确地分析PCF的多种性质, 从而避免伪解。F E M不仅适用于TIR型微结构光纤, 而且也适用于P B G型微结构光纤。随着计算机硬件性能的改善, 其运算速度也得到很大提高。F E M已发展成为一种有效而准确的微结构光纤仿真算法。

2 建立有限元模型

因为有限元法的诸多优点以及强大功能, 所以决定采用有限元法进行分析。

有限元法将其表征的连续函数所在的封闭场划分成有限个小区域, 这些小区域通常为三角形, 每个小区域用一个待定的近似函数来代替, 于是整个场域的函数被离散化, 由此获得一组近似的代数方程, 并联立求解, 以获得该场域中函数的近似数值。利用这种方法对光子晶体光纤进行剖分数值计算能够迅速准确地获得它的二维模场分布和传播常数, 而且在处理非均匀光子晶体光纤方面很有优势。

用有限元法建立适当的模型, 可以直接计算其特征值传播常数。其计算过程可以简要地归纳为以下几个步骤: (1) 确定实际问题所定义的区域、激励和边界条件, 根据具体情况决定问题的描述方程, 建立正确的型; (2) 设定子区域、激励和边界条件; (3) 对整个计算区域离散化, 即将区域用节点和有限元 (通常为三角形) 来表示; (4) 对方程进行求解; (5) 进行解后处理。

3 结语

本文阐述了PCF提出以及目前发展和展望, 通过比较几种数值分析方法的优劣, 选择了有限元分析法。利用有限元法对微结构光纤进行了模拟, 取得了较为精确的解, 为实验研究做好了理论上的准备。且矢量有限元法又是分析二维微结构光纤中光场分布的简单而又行之有效的方法。然后建立了模场进行分析, 得出的结果验证了有限元法精确性以及可行性, 具有深远的意义。

参考文献

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光子晶体光纤色散补偿研究 第6篇

关键词：光子晶体光纤,色散补偿,色散系数,非线性效应

0 引言

光子晶体光纤 (PCF) 是目前被广泛研究的一种新型光纤[1]。光予晶体光纤包层中空气孔特殊的排列结构使得其呈现出许多在传统光纤中难以实现的特性, 这些特性突破了传统光纤光学的局限, 大大拓展了光子晶体光纤的应用范围, 其中灵活可控的色散特性为其作为色散补偿器件提供了可能[2,3,4], 本文从脉冲在光纤传输过程着手, 研究了光子晶体光纤对色散的补偿过程。

1 理论模型

考虑脉冲在光纤中所受的高阶色散的影响, 其在光纤传输的方程为[5]:

式中, A为电场的慢变振幅, T=t-z/vg。等号左边的第二项表示损耗, 后几项分别为二阶群速度色散 (GVD) 、三阶GVD和四阶GVD, 等号右边的三项分别为描述自相位调制 (SPM) 、自变陡 (SST) 和受激拉曼散射 (SRS) 产生的影响。

输入的高斯脉冲形式为:

式中, τp为脉冲半宽度, 实际中常用半高全宽tFWHM来表示初始脉冲宽度, 对高斯脉冲, 它们之间的关系为。

2 数值模拟与结果分析

模拟了光脉冲在常规光纤 (1550nm处, β21=20ps2/km) 传输时的色散影响以及在普通光纤后加接光子晶体光纤进行色散补偿的效果, 其普通光纤的输出为一级输出, 经光子晶体光纤色散补偿后为二级输出。

2.1 色散补偿的实现

在忽略光纤损耗, 即α=0。经过调试发现达到最佳补偿效果时所用的PCF非线性系数γ为75/Wkm, 在1550nm处的二阶色散系数为β22=-6ps2/km, 补偿用光子晶体光纤长度为L=5.7km。

图1中, 曲线a为脉冲输入波形, 经常规光纤传输后, 由于色散效应, 脉冲的宽度展宽, 此时的波形为b, 经计算脉冲宽度展宽倍数为3.82。而此输出脉冲经光子晶体光纤进行色散补偿后输出波形为c, 由图可见, 此时波形与脉冲的初始输入波形a几乎完全重合, 表明脉冲在常规光纤的色散得到了很好的补偿, 计算出最后的展宽倍数1.06, 而且最后输出信号脉冲波形质量好, 是比较理想的色散补偿。光子晶体光纤能进行色散补偿的原因是由于在正色散系数的普通光纤中信号中不同频率分量传播速度不同, 其中红移分量较蓝移分量传播的快, 导致其输出展宽。为对其进行色散补偿, 采用负色散系数的光子晶体光纤, 光脉冲在其传播过程中, 蓝移分量快于红移分量, 这样滞后的蓝移分量会赶上红移分量, 使其达到色散补偿的目的, 即二级输出与原始输入的波形基本一致, 实现脉冲宽度能保持原始宽度的较好补偿结果。

2.2 色散系数对光子晶体光纤色散补偿的影响

为进一步研究二阶色散系数对光子晶体光纤色散补偿的影响, 模拟了在相同光纤长度下, 二阶色散系数变化时光子晶体光纤的色散补偿效果。

从图2可以看出, 展宽度先随光子晶体光纤的二阶色散系数的增大而减小, 然后随之增大而增大。这是由于二阶色散系数绝对值越大, 色散补偿所需的光纤越短。而此时若光脉冲继续传输, 则负色散会使蓝移分量的速度继续增大, 并超过红移分量, 光脉冲在光子晶体光纤中继续传播由于受此影响, 再次形成色散效应。而若二阶色散系数绝对值过小, 则在此长度上还末实现色散的完全补偿, 因此展宽度也较大。这就解释了图2所示的拐点现象。

如前所述, 色散补偿所需的光纤长度L与二阶色散系数有紧密关系, 从图3可以清晰看出在完成展宽比为1, 即完成完全的色散补偿的情况下, 光子晶体光纤长度L随β的增大而减小。其原因是随着光子晶体光纤的二阶色散系数绝对值增大, 其在反常色散时蓝移分量速度增大, 追上红移分量所用时间减少, 这样滞后的蓝移分量便能更快赶上红移分量, 而光子晶体光纤的二阶色散系数的绝对值越大, 蓝移分量速度增大的越快, 追上红移分量所用时间越少, 所需光子晶体光纤长度就越短。由于光子晶体光纤结构具有的高度可调性, 在实际应用时, 可选用二阶色散参数较大的光纤以减少补偿用光纤长度。

2.3 信号输入峰值功率对光子晶体光纤色散补偿的影响

本文还研究了影响光子晶体光纤色散补偿其它因素, 模拟了相同光子晶体光纤长度下, 不同信号输入峰值功率下的光子晶体光纤的色散补偿效果。

从图4可以看出:P0逐渐增大的过程中, 展宽度先逐渐变小, 而当P0增大到一定值时, 展宽度又接近1。原因如下:增大P0, 使得光纤的非线性特性之一自相位调制效应加大。而自相位调制 (SPM) 会使脉冲产生非线性频率啁啾。SPM所致啁啾的瞬时变化又有如下特点:在脉冲前沿附近是红移, 而到脉冲后沿附近则变成蓝移;在高斯脉冲中心附近较大范围内, 啁啾是线性的。当脉冲在光子晶体光纤中传输时, 随着距离的增大, 新的频率分量在不断产生。色散效应和自相位调制效应共同作用, 使得脉冲先被压缩 (展宽度小于1) 而后再展宽 (色散效应大于了自相位调制效应) 。也即在进行色散补偿时, 应充分考虑光纤的非线性特点, 应尽可能减少非线性效应。

3 结束语

本文利用光子晶体光纤高度可调的色散特性实现了对普通光纤的色散补偿, 研究表明对给定的色散系数, 要选择恰当的光纤长度作为输出。而随光子晶体光纤二阶色散系数的增大, 补偿用光纤长度减小, 同时信号脉冲的峰值功率增大会使光纤的非线性作用增强, 这对色散补偿也有影响, 在实际应用过程应考虑这些因素。

参考文献

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光子晶体光纤的特性及应用概述 第7篇

光子晶体光纤 (Photonic Crystal Fiber, PCF) 又称微结构光纤, 一般由石英材料构成, 在光纤横截面上呈二维周期性结构。沿光纤轴向规则排列着波长量级的二维光子晶体, 即空气孔从而构成微结构包层;光纤的纤芯可以是石英, 也可以是空气孔。

具有规则微结构的光子晶体光纤的概念是由英国Bath大学的P.St.J.Russell在1992年首次提出来的。1996年, P.St.J.Russell, J.C.Knight, T.A.Birks等人率先研制出世界上第一根光子晶体光纤, 如图1所示。在这种新型的光波导中, 纯石英实芯周围排布有六边形对称的石英-空气包层材料。P.St.J.Russell等人制备的光子晶体光纤在较宽的光谱范围内 (至少458~1550nm) , 可支持单模低损耗的光信号传输。

由于光子晶体光纤中空气孔的尺寸和排布可改变, 这样能根据特定需要来调整光纤中的光传输状态, 引起了国内外众多光纤工作者的广泛关注, 关于PCF理论研究及实验制备的论文、专利开始不断增多。

光子晶体光纤分类

按照导光方式的不同, 通常将光子晶体光纤分为两种:一种为全内反射型光子晶体光纤 (TIR-PCF) , 另一种为光子带隙型光子晶体光纤 (PBG-PCF) 。

(1) 全内反射型PCF

全内反射型PCF是由纯石英实芯和石英-空气孔光子晶体包层组成。包层材料的有效折射率小于纤芯材料的折射率, 与普通光纤的导光原理类似, 光在纤芯-包层界面上发生全反射, 图1即为此类结构的光纤。传统光纤是通过掺杂物质使包层低于纤芯的折射率, 折射率差值不大。而全内反射型PCF中的纤芯和包层折射率差异可通过控制包层中的空气孔比率来实现, 折射率差值可以设计成很大。在光子晶体光纤中, 包层区域呈六角形对称和周期性折射率调制, 当满足一定条件时就能形成光子禁带, 从而提高纤芯导光能力。

结构上的特殊, 使得全内反射型PCF具备有别于普通光纤的特点:通过改变光纤的结构参数控制光纤的传播模式、色散特性、偏振态等。这类PCF对包层空气孔的大小及排列要求并不严格, 制作相对容易, 目前技术已较成熟, 大多数关于PCF的研究和应用都是基于这类光纤。

(2) 光子带隙型PCF

与全内反射型PCF相比, 光子带隙型PCF的不同之处在于中心为空芯的石英光纤, 空芯为传光通道, 此类光纤对包层中空气孔的尺寸、间距和排列周期要求严格。如图2所示, 为美国Thorlabs公司的HC-1550-空芯光子晶体光纤。不同于TIR-PCF, PBG-PCF的纤芯折射率小于包层有效折射率, 它是利用光子带隙效应来传导光的。当入射光的频率位于光子带隙内时, 由于光子晶体的禁带作用, 光会被束缚在引入的缺陷 (空芯) 中传播;而频率落在光子带隙之外的光被禁止传播。PBG-PCF以空气作为纤芯, 极大减少了石英对光的吸收和散射, 特别适合做大功率激光传输。由于光进入空芯石英光纤时没有发生菲涅尔反射, 所以这种光子带隙型PCF可用于制作高效率光耦合器件。若在空芯中注入特定的气体或液体, 它们可能与传输的光有非常强的相互作用, 这在传感、检测、材料的非线性光学性质研究等方面有非常广的应用前景。

光子晶体光纤特性

光子晶体光纤新颖的微结构, 给PCF带来了独特性能, 为光纤的研究和应用注入了新的活力。

(1) 无截止单模传输特点

在传统光纤中, 归一化频率V<2.405时, 光纤只容许基模即单模传输。而对于PCF, 光纤单模与多模传输的V的临界值发生了变化。

在PCF中, 当波长λ减小时, 模场分布向纤芯处集中, 包层有效折射率变大, 那么纤芯和包层的有效折射率之差也就减小了, 使归一化频率V接近一固定值。当空气孔直径d与孔间距Λ之比小于这个固定值时, V始终低于产生多模的临界值。这表明PCF具有无截止单模传输特点, 并且与光纤绝对尺寸无关, 为实现大模场面积的PCF提供了解决途径。美国Thorlabs公司可生产无截止单模、大模场面积的PCF。以型号为LMA-25 ESM的光子晶体光纤为例, 该光纤芯径为25μm, 有效模场面积约为265μm2, 在无非线性效应和材料损坏的前提下支持高功率的低损耗传输。

(2) 高双折射特点

通过改变PCF的结构参数来破坏光纤横截面的对称性, 可制作出具有高双折射特性的光子晶体光纤。这种光纤常采用双芯或多芯结构, 在空气孔的形状、大小、分布等方面有所调整来实现。冯朝印等人设计了一种新型高双折射PCF, 数值模拟得到优化的PCF在1550 nm处的双折射率高达0.0236, 高于普通保偏光纤两个数量级, 为光纤通信中的偏振模色散补偿技术提供了新的解决方法。

(3) 灵活的色散可调特点

光纤色散使传输的脉冲信号展宽, 导致前后信号间发生重叠干扰, 限制了光纤的传输容量和速率, 阻碍了光纤通信的发展。

光子晶体光纤的出现为有效调节色散带来了希望。通过合理地改变PCF的结构参数 (如空气孔大小、孔间距等) , 可人为调控光纤的色散特性, 设计出宽波段范围内中心波长可移的色散平坦PCF, 具有较大色散系数的色散补偿光纤等。已报道的高负色散系数、宽波段补偿的PCF, 在1550 nm处可实现-2000 ps/ (nm·km) 的色散, 为常规色散补偿光纤的20倍。目前, 零色散点位于可见光波段、平坦和超平坦色散的光子晶体光纤, 已在光孤子传输、孤子激光器、超短脉冲压缩等领域得到了应用。

(4) 良好非线性特点

光子晶体光纤具有的可调节色散特点以及高双折射特点, 为非线性效应研究提供了条件。光纤的非线性系数定义为:

其中, λ0为中心波长;n为材料的非线性折射率;Aeff为有效模场面积。

由 (1) 式, 得到有效模场面积越小, 光纤的非线性系数就越大, 这种高非线性效应的光纤可用于光纤激光器、光调制器、拉曼放大器、光开关等非线性器件的研究。若有效模场面积增大, 相应的非线性系数就会随之降低, 即设计具有大模场面积的光子晶体光纤, 可将非线性系数降至最低。

光子晶体光纤应用

根据前几节所述内容, 由于PCF具有独特的微结构和优异性能, 经过多年的发展研究, PCF已在多个领域得到了应用。

PCF的高非线性效应和高度可调的色散特性, 成为超连续光谱产生的理论依据。J.K.Ranka等人最早研究非线性效应, 将蓝宝石激光器发出的短脉冲入射到PCF中, 观察到波长范围为400~1600 nm的超连续谱现象。在设计中, 需选择合适的光子晶体光纤结构参数和输入脉冲参数, 来得到最优的超连续谱展宽。这种超连续谱可应用于光学频率测量、建立光学原子钟、生物医学成像、多光子光谱显微镜等领域。

基于PCF的大模场面积、单模宽带传输等特点, 发展了光子晶体光纤激光器。按照增益介质不同, 可分为两类:一种是通过掺杂稀土元素来得到受激发辐射频谱, 完成光放大;另一种是根据非线性效应, 利用受激色散完成光放大。其中, 掺稀土元素的PCF激光器不仅可以提高抽运光的耦合效率, 还能有效减少由于高功率运转时所产生的非线性效应、热效应, 实现高光束质量、高功率的激光输出, 成为PFC研究的重要内容之一。目前报道的PCF激光器掺稀土元素主要有掺Yb3+、掺Er3+以及掺Nd3+, 其中以掺Yb3+光子晶体光纤激光器为最热研究对象。丹麦的Crystal fibre A/S公司是全球领先的PCF研发和制造商, 技术上较成熟, 现已推出了大数值孔径双包层掺Yb3+的PCF, 并在此基础上该公司进行了高功率PCF激光器的开发研究。

光子晶体光纤的微结构和特殊性能, 也为传感器的制作带来了新的研究方向。常见的光子晶体光纤传感器包括:PCF光栅传感器、干涉型PCF传感器、荧光型PCF传感器, 以及吸收型PCF传感器。在现有技术的基础上, 今后PCF传感器的研究将向着集成化、网络化、全光纤化发展。

除了以上几种应用外, PCF还可用于光开关、光纤陀螺、参量放大器、产生多信道超短脉冲源、光纤色散补偿等领域的研究。

结束语

光子晶体光纤的特殊微结构, 使其具有独特的光学性能。经过多年的发展研究, PCF已在光通信、光纤激光器、光传感、光电子器件制造等领域取得了很大进步。我们深信, 随着科研工作的深入开展, 光子晶体光纤在波导和色散特性研究、非线性效应的理论与实验研究, 以及制备和性能测试等方面均会有更大的成绩, 为光纤发展应用开拓广阔的空间。